Процессы излучения аксионов и нейтрино плотной замагниченной средой

• Автор: Сизин, Павел Евгеньевич
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2002
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 80 с. : ил

1. Радиационный сдвиг массы аксиона в сильно замагниченной среде

1.1. Общее выражение для поляризационного оператора аксиона

в плотной среде в присутствие сверхсильного магнитного поля

1.2. Вычисление действительной и мнимой частей поляризационного оператора аксиона

2. Тормозное излучение аксионов и нейтринных пар электронами на флюксоидах в сверхпроводящем ядре нейтронной звезды
2.1. Аксионная светимость электронного газа за счет тормозного излучения на флюксондах
2.2. Роль электромагнитных формфакторов нейтрино в тормозном излучении нейтриных пар электронами на флюксоидах
3. Фоторождение нейтринных пар и аксионов на электронах в сверхсильном магнитном поле

3.1. Фоторождение нейтринных пар в сверхсильном магнитном поле

3.2. Аксионный комптон-эффект в сверхсильном магнитном поле

3.3. Фоторождение нейтринных пар, обусловленное электромагнитными формфакторами нейтрино
Заключение
Приложение
Литература

Исследования квантовых процессов в условиях плотной среды и ин-тенсивных внешних электромагнитных полей привлекают все большее внимание в связи как с возможностью моделирования звездной эволюции и космологических процессов, особенно на ранних стадиях эволюции Вселенной, так и с проверкой при помощи астрофизических аргументов различных моделей физики элементарных частиц. В свою очередь эти два важнейших направления современной теоретической физики обнаруживают все новые точки соприкосновения. Гипотетические частицы, введенные в модель для решения проблемы априорно сильного нарушения <7Р-инвариантности, рассматриваются как кандидаты на роль темного вещества Вселенной. Космологические аргументы ограничивают возможные значения масс нейтрино и их электромагнитных дипольных моментов.
В настоящее время практически безальтернативное последовательное и подтверждаемое на опыте описание взаимодействий элементарных частиц осуществляется квантовой теорией калибровочных полей. Идея калибровочной ви (АГ)-симметрии, лежащая в основе описания фундаментальных взаимодействий, была высказана Янгом и Миллсом [1] еще в 1954 г. Она явилась естественным обобщением понятия локальной иет (1)-симметрии в электродинамике на случай неабелевой группы. История современных моделей физики элементарных частиц берет начало от единой 5(7 (2) х II (1)-теории, предложенной в 1967-68 гг. Вайнбергом и Саламом [2,3]. В ней вводится дополнительный дублет скалярных полей с ненулевыми вакуумными средними, которые обусловливают спонтанное нарушение локальной калибровочной ви (2) х II (1)-симметрии до остаточной электромагнитной калибровочной симметрии иет (1). В результате СНС фермионы и кванты ела-

бого взаимодействия - векторные бозоны и Z(i приобретают массы, хотя в исходном лагранжиане модели Вайнберга-Салама массовых членов не имеется. В то же время фотон, разумеется, остается безмас-совым. Отметим, что спонтанно нарушенная симметрия характеризуется масштабом нарушения V. Он имеет размерность энергии, причем при энергиях, его превышающих, симметрия восстанавливается. Так, в частности, при энергиях выше = (/2^ « 250 ГэВ, Ор-константа слабого взаимодействия Ферми, восстанавливается симметрия между электромагнитным и слабым взаимодействиями.
Дальнейшие исследования подтвердили многочисленные следствия из теории Вайнберга-Салама. В 1973 г. в реакциях рассеяния мюон-ных нейтрино на протонах (р^) -- N —ь (Р/4) + N были обнаружены предсказанные нейтральные токи [4], а в 1983 г. в ЦЕРНе на протон-антипротонном коллайдере были открыты сами переносчики слабых взаимодействий - промежуточные векторные бозоны и Z() [5]. Их массы прекрасно совпали с теоретическими предсказаниями. С другой стороны, под теорию был подведен прочный теоретический фундамент. В работах Фаддеева и Попова [6] и Мандельстама [7] была построена процедура квантования полей Янга-Миллса, а т’Хоофт доказал пере-нормируемость безмассовой янг-миллсовской теории [8], а затем и теории со спонтанным нарушением симметрии [9]. Методы калибровочно инвариантной регуляризации и перенормировки для янг-миллсовских полей были развиты в работах Славнова [10,11] и Тейлора [12], что придало законченный вид теории квантовых калибровочных полей в рамках теории возмущений.
В исходном лагранжиане модели Вайнберга-Салама содержатся три поколения пептонов е, ре, ц, Рц, т, ит и три поколения кварков и, С?, й, с, 6, Ь. К настоящему времени открыты все они, включая £-кварк [13] и совсем

Для слагаемого —q2(nk) в (2.37) получим: q(np) /А
(2.38)
meq2(nk)/AA' q так как (пк) ^ к. А интеграл по qy обрезается величиной / ~ те.
Однако рассмотрение проведено для случая параллельных импульсов испускаемой пары, к = и. Пусть теперь и) — к = и5, безразмерный параметр £ = т2/2е2, А 1. В этом случае qx ~ w(l + Х)т2/е2, и Д, А' в знаменателе возрастают в 1 + Л раз. Правые и левые части (2.37) и (2.38) содержат одинаковые степени q, и рост знаменателя также ведет к тому, что вклад добавочного слагаемого в светимость оказывается логарифмически малым. Таким образом, в (3.21) можно положить Кч = 0, а для К использовать выражение (2.33).
Нейтринная светимость (2.21) выражается через дифференциальную вероятность (2.30) обычным образом:
Qem = / J^3dwWnF (£) (1 ~ ПГ (£')) • (2-39)
После снятия дельта-функций для трехмерного импульса светимость среды (2.21) за счет электромагнитного механизма тормозного излучения нейтринных пар на флюксоидах может быть представлена в виде
п,Ф _ еУв(/Л + gMlfiNf Г d3pd2gd3k Чет 29 - Зтг7 J ее’
1 Я1П^ $
Х(^+/2)2 ф~ШПГ (£) " nF (£')) 5 (« + W ~ £) (2-4°)
Разлагая энергию конечного электрона в ряд по малым параметрам k/e, q/e, получаем выражение для дельта-функции, выражающей закон сохранения энергии:
д {е' и — е) — S (gr + кг — и (1 + б)). (2.41)
Теперь мы можем вновь воспользоваться сотношениями (2.13) и (2.14) и привести выражение для светимости (2.40) к следующем}^ виду:
Q7m = Jdgxfd„fk4kf,nm JdQt х
-оо 0 0